新潟大学学術リポジトリ

(1)

プラズマ後進波発振器における相対論的

電子ビーム分布関数の研究

(

課題番号

06680440)

平成

6- 7

年度科学研究費補助金 (

一般研究

(

C))

研究成果報告書

a

平成

9 年

3 月

研究代表者小椋一夫

(

新潟大学工学部助教授)

i

P

(2)

1 はしがき 2 研究発表 2.1 学会誌等日･- - - ･- - - ･･- ･ 2,2 口頭発表･- - - ･･･- - ･ 3 研究概要 3･1 研究の背景 -′p- ･- ･･- .･･- - - - _- - -3.2 研究の目的 - - ･- - - ･- ･- - ･- - ･t- - ･･.･･ 3.3 研究報告内容の概要 - - - ･日日 - - - - ･- - - - ･･ 2 4 実験装置 4.1 実験装置全体の構成 4.2 高電圧パルス発生装置 4.3 電子ビームダイオード 4.4 電子ビーム測定系 -5 電子ビーム発生･伝搬実験 5.1 磁場による電子ビームのガイド - - - - ･- - ･ 5.2 集束電極･････ -5.3 誘電体による電子ビームのガイド･ 6 マイクロ波発生実験 6.1 遅波導波管･･- ･･- - - - ･- - ･ 6.2 磁場を用いた電子ビームガイドによるマイクロ波発生実験 6.3 誘電体電子ビームガイドによるマイクロ波発振実験 - ･ 7 X線計測 7.1 X線計測と電子ビーム分布関数 - ･･･- ･･- - ･ 7.2 Ⅹ線検出器とデータ解析 - - 日 - - ･- - - ･ 7.3 Ⅹ線測定結果･ -8 まとめと今後の計画 9 添付資料 (主な発表論文) 3 3 5 6 6 7 7 9 9 9 16 17 20 20 20 23 27 27 28 29 34 34 35 38 42 47

(3)

平成

6-7

年度科学研究費補助金 (一般研究

(

C)

)

研究成果報告書

l

1 はしがき

(研究課題) プラズマ後進波発振器における相対論的電子ビーム分布関数の研究 (課題番号) 06680440 (研究組織) 研究代表者小椋一夫新潟大学工学部助教授研究分担者南一男新潟大学工学部教授研究分担者長照二筑波大学物理系教授 (研究経費) 平成6年度 1

,

400千円平成7年度 500千円合計 1

,

900千円

(4)

2 研究発表

2.

1 学会誌等

_/

1･AnalysisoftheElectrohagneticWavesinan OvermodedFiniteLengthSlow WaveStructure

,

M.R.Ami n,K.Ogura,H.Kitamura,K.Minami ,T.Watanabe,Y.Carmel,W.Main, J.Weaver,W.W.DestlerandV.L.Granatstein

,

IEEETtansactionsonMicrowaveTheoryandTeclm iques,Vol･43

,

noA (1995)p･815-822

2･StartingEnergyandCurremi foraLargeDiam eterFiniteLengthBackward WaveOscillatorOperatedattheFundam entalMode

,

K.Minami,K.Ogura,Y.Aiba,M.a.Amin,X.D.Zheng,T.Watanabe,

Y.Carmel

,

W.W.DestlerandV.L.Granatstein,

IEEETtansactionsonPlasmaScience

,

Vol･23,no.2(1995)p･124-132

3.大口径プラズマ後進波発振器の実験

金元饗, 小椋一夫, 南一男, 稲田治夫, 渡辺二太プラズマ･核融合学会誌,Vol.71,no.9(1995)p.876-889

4.ResonantEnhancementof

R

adiationfrom aBackwardWaveOscillator UtilizingLargeDiam eterCorrugatedMetal Structure

,

Md.R.Amin,K.Minami ,K.Ogura,X.D.ZhengandT･Watan abe

JournalofthePhysicalSocietyofJapan ,Vbl･64,m〇･11

(1995)p･4473-4484

5.ElectromagneticFieldPropertiesofAxialModesinaFiniteLength X-bandSlowWaveStructure

,

M.R.Ami n,K.Ogura

,

T.Kobayash

i

,

Y.SuzukiandT･Watanabe

JournalofthePhysical SocietyofJapan ,Vol･65

,

(5)

6･Experimental DemonstrationofaHigh-PowerSlow-WaveElectron CyclotronMaserBasedonaCombinedResonanceofCherenkovand AnomalousDopplerInteractions f

K.Ogura,M.R･Amin,K.Minami ,Ⅹ･D.Zheng,Y.Suzuki,W.S.Kin,T.Watanabe, Y.CarmelandV.LGranatstein

,

PhysicalReviewE,Vol･53,no･3(1996)p.2726-2729

7･Plasmaln且uenceontheDispersionPropertiesofFiniteLength

CorrugatedWaveguides

A･Shkvarunets,S･KobayaBhi,I.Weaver,Y･Carmel,I.Rodgers,V.L.Granatstein,

W.W.Destler,K.Ogura,K.Minami ,

PhysicalReviewE

,

Vol.53,no.3(1996)_p.R2045-R2048

8.24GHz帯大口径後進波発振器の設計

金元壁, 南一男, 小椋一夫, 稲田治夫,渡辺二太

(6)

2.

2 口頭発表､

1 ･De

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19thInternationalCoferenceonInParedandMillimeterWaves,

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1

4

9 -

1

5

0

2.遅波サイクロトロンメーザの線形解析鈴木康陽,上谷純,桑原正尚,小椋一夫第

5

回電気学会東京支部新潟支所研究発表会

(1995

年

11

月,長岡技術大学),

p.

6

5

3.遅波導波管空洞における共振モードのQ値解析小林直司, 田形圭,鈴木康陽,小椋一夫第

5 (1995

年

11

月,長岡技術大学)

p.

7

5

4.ガイド磁場を用いない大口径後進波発振器の基礎研究桑原正尚,塩谷幸史, 田形圭,稲葉基,小椋一夫プラズマ･核融合学会第

13

回秋期講演会

(1996

年

1

0月,新潟大学工学部)

p.

1

2

0

5.誘電体による電子ビームガイドの実験桑原正尚,塩谷幸史,稲莱基,関川啓三,小椋一夫第

6 (1996

年

11

月,新喝工科大学)

p.

61 ,

6

2

(7)

3 研究概要

3.

1 研究の背景

相対論的大強度電子ビームを用いた大電力マイクロ波源の研究は､近年のパルスパワー技術の進歩に伴い著しく進展している

川一同｡

これらのマイクロ波源では､速波サイクロトロン共鳴相互作用とチェレンコフ相互作用を用いるものが主である｡前者では､サイクロトロンメーザまたはジャイロトロンがよく知られており､現在の核融合プラズマ加熱研究用マイクロ波源として欠かせないものである｡後者は遅波マイクロ波源で､軸方向入射ビームで駆動できる特徴があり､大強度相対論的電子ビ-ムを用いる場合非常に有利である｡遅波マイクロ波源では､チェレンコフ相互作用に加えて､遅波サイクロン共鳴相互作用を用いることも原理的には可能であり

[

6 日7

トこの場合も軸方向の電子のエネルギーをマイクロ波エネルギ｣こ変換可能である｡このことは､垂直方向の電子エネルギーが必要である速波サイクロトロンメーザとは本質的に異なる｡従来の､遅波を利用したマイクロ波源の研究においてはチェレンコフ相互作用のみが対象であり

【

8 日2

0

ト遅波導波管の大口径化､高周波数化を計る場合､相互作用が非常に弱くなり発振効率の低下する｡また､オーバサイズ共振器を用いた場合のモード競合の問題がある｡これらの問題の解決策として､速波･遅波サイクロトロン共鳴相互作用を利用できる可能性がある

[

1

0 日2

1 ]

｡

大出力の後進波発振器に関しては､日本の新潟大学､米国のメリーランド大学プラズマ研究所､

UC I

r

v

i

n

e

やロシアのトムスク大電流電子工学研究所などから実験報告

囲

一国

があるり､以下のような問題点が明らかにされてきた｡ 1.電子ビームの電流値が臨界値以上になると､マルチモード不安定性のため発振が間欠的で発振効率の低下が見られる

r

1

2 日2

1 】

｡

その不安定性発生のメカニズムは何か ?

2 .

高い発振効率を維持した上で高周波数化

【

1

5

jは可能なのか ?

3 .

蓮波サイクロトロン共鳴相互作用

【

2

2 ]

,

国

はマイクロ波発振に利用できるか ? 4.遅波領域でのチェレンコフ相互作用と速波･遅波サイクロトロン共鳴相互作用の関係

[

2

4 日2

5

】,さらにそれらが同期する領域 [7]でのマイクロ波発振原理は ? このような電子ビームと電磁波との基本的相互作用を調べるためには電子分布関数についての情報が欠かせないが､これまでは､実験が困難であったためか､電子分布関数にっての報告は非常に少ない

[

2

7 日2

9 ]

｡

実際､相対論的電子ビームの電流値が大きい時のマルチモード不安定性およびそれによる発振効率低下は､後進波発振器以外のミリ波マイクロ波源であるジャイロトロンや自由電子レ-ザでも見られる

[

1 ]

｡

このような発振管において電子ビームの分布関数を求めることは構造上､非常に困難と思われる｡後進波発振器の場合､磁場を用いず発振が可能であり

画

､磁場を用いた場合でも構造が他に比べて非常に簡単なため､発振実験に近い条件

(8)

3.

2 研究の目的

本研究においては､後進波発振器の動作特性を調べるため実験に使用されている電子ビームダイオードから発生したビームを､制動X線を測定して実験的に調べる｡この方法では､実際の発振実験に近い状態で電子ビーム分布関数の測定が可能となる｡まず､発振実験用の電子ビームダイオードを用いて､電子ビームの発生と伝搬の特徴を､ビーム転流､カソード印加電圧および電子ビーム焼き付けパターンなどから実験的に調べていく｡次に､マイクロ波発生実験により電子ビームパラメータと後進波発振器動作の関係を明らかにする｡特に､チェレンコフ発振に対する発振条件および遅波サイクロトロンメーザ動作との関係､プラズマの効果について調べていく｡ここで､遅波サイクロトロンメーザは従来に無い新しいタイプの大電力マイクロ波源である｡最後に､実験で用いた電子ビームについて､Ⅹ線計測により調べていく｡制動X線を測定するため､電子ビームがプラズマ中を伝搬する必要がある｡このため､Ⅹ線測定はプラズマ後進波発振器が対象である｡ X線制動放射を用いた電子ビームの分布関数の実験的評価方法は､高温プラズマの電子分布関数の研究に用いられている[30日 33】｡この方法は能動的な計測法であり､測定結果からは一意的な電子分布関数の決定がほとんど不可能であるが､電子ビーム分布関数を特徴を実験的に評価できる｡特に､Ⅹ線制動放射断面積の角度依存性を利用すれば､X線計測により､電子のエネルギー分布のみでなく､電子の運動量分布の評価も可能となる点が特徴である【30J｡

3.

3 研究報告内容の概要

本研究で対象となる電子ビームは､時間的に100ns以下で変化する｡このような電子ビームを扱うためは､数

n

s

の時間分解能で

X

線の測定が必要となる｡検出器および信号処理系

の応答時間を考えると､この時間スケ｣ルでⅩ線波高値解析

(

Ⅹ-

r

a

yPu

l

s

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tAna

ly

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i

s

,

PHA)

は､ (現在の技術レベルでは)不可能と思われる｡本研究では､半導体検出器であるシリコン表面障壁型検出器を使い､X線波高分析でなく､電流モードで測定を行う[31トcitePX4｡これは､Ⅹ線の光子一つ一つのエネルギーでなく､Ⅹ線エネルギー強度を測定することに対応する｡以下に､本研究の概要と第2章の研究発表論文との関係をまとめる｡本研究で､新たに製作した装置､改良した測定系については､第4章にまとめた｡第 5 章では､後進波発振器に用いる電子ビームの発生伝搬実験について報告する｡発振実験に近い条件で､X線を測定し電子分布関数を評価するのが目的であるため､発振実験に用いている電子ビームダイオードによる電子ビーム発生実験およびビーム伝搬実験を行い､ビームのパラメータ (カソード印加電圧､ビーム電流､ビーム形状)を調べた｡[発表論文3

,

4,6 口頭発表1,4,5] 第6章に､後準波発振器の動作原理を調べた発振実験について報告する｡電子ビームパラメータと後進波発振器の発振動作の関係を明らかにした｡後進波発振器に用いる遅波導波管モードの特徴を解析し､プラズマの効果についても調べた｡後進波発振器では､チェ_､_乙

(9)

レンコフ相互作用による発振が始まるスタート電流とスタートエネルギーが存在する｡前者は､すでに調べられており､他の発振器でも報告されている｡しかし､スタートエネルギーにっては定量的評価は本研究がはじめてである｡電子ビームエネルギーがスタートェネルギー以下では､ビーム電流値を上げても発振は起こらない｡本研究では､遅波サイクロトロンメーザ動作により､このようなェネルギー領域でも大電力の発振が起こることを､実験的に証明した｡ [発表論文

1 ,

2 ,

3 ,

4 ,

5 ,

6 ,

7 ,

8

口頭発表

1 ,

2 ,

3 ,

4 ]

Ⅹ線計測による電子ビームの分布関数評価については､第7章に報告した｡プラズマ後進波発振器に用いる電子ビームによるⅩ線を､シリコン表面障壁型検出器を用いて測定した｡電子ビームが放射する制動X線の角度依存性､検出器のⅩ線感度を取り入れて解析する｡誘電体によりガイドされた電子ビームのエネルギーの実験的評価を行った｡この場合､誘電体ガイドに沿って電子ビームによりプラズマが生成されている｡

Ⅹ

線計測によると､数

k

e

V

の電子が生成されており､′そのⅩ線強度が比較的強かった｡この電子は､電流に寄与しておらず､ビームではなく､プラズマ成分と考えられる｡このプラズマによるⅩ線が強すぎ､かつ電子ビームによるX線は比較的弱かった｡そのためビームによるX線を測定するためにはターゲットが必要であった｡この予想外に高いエネルギーのプラズマのため､当初予定していたⅩ線角度依存性の測定は行えなかった｡また､装置の都合で実験計画が遅れたため､Ⅹ線計測の公表は現在準備中である｡ [口頭発表 5] 本研究を遂行していく上で､当初予定していた永久磁場を用いた電子ビームエネルギー解析は､真空排気系の都合により､実施不可能となった｡しかし､従来､高電圧電源の一部でしか測定できなっかたためカソード印加電圧の正確な評価が困難であった点を改良して､正確な値が出せるようにした｡また､電流値も､直接ビーム電流が測定できるように測定計を準備した｡これにより､電子ビームエネルギーや電流と後進波発振器の動作の関係を調べることが可能になった｡

(10)

4 実験装置

4.

1 実験装置全体の構成

実験装置の全体を図 1に示1.高電圧パルス発生装置としてのマルクスジェネレータ､

矩形短パルス形成用のパルス形成線路 (PulseFormingLine‥以下 PFL)､電子ビームを発生する電子ビームダイオード､及び遅波導波管等を真空に保つ真空装置で構成されている｡この他にマルクスジェネレータの動作タイミングをとるシーケンスコントローラが装置から離れた位置にある｡動作の順は､まずマルクスジェネレータから発生したインパルス電圧でPFLを充電する｡次にPFLが規定の充電電圧に達した所でギャップスイッチが閉じて､矩形パルスがカソードに印加される｡そしてカソードから電界放出により･電子が飛び出し電子ビームが発生する｡電子ビームのガイドに磁場を用いる場合､真空容器の外側に､厚さ50mm､内径￠150mm､外形￠400Ⅱ皿の水冷式ソレノイドコイルを 10個程度配置し､カソードから電子ビーム伝搬区間全体 (距離は約 500mm)で磁場が一様になるようにした｡また､磁場を用いない場合､誘電体による電子ビームガイドを行った｡最長で約 300mmのポリカーボネイト1 (Polycarbonate)のパイプの内側を電子ビームが伝搬する｡図2はマイクロ波発振実験の装置を示している｡誘電体ガイドを用いる場合､遅波導波管

(

sws)

の内側にポリカーボネイトパイプを挿入する｡テフロン (フッ素樹脂､Es-2.25) 製の出力窓を透過してきたマイクロ波をホーンアンテナで受信している｡同軸導波管変換器により伝送線路を矩形導波管から同軸線路に変換する｡伝送されたマイクロ波は､減衰器によって検波器が測定できる電力まで減衰される｡そのあとで､検波器で検波された電圧信号をデジタルオシロスコープで測定している｡同軸線路には､ノイズ防止のためにセミリジッドケーブルを用いている｡このような大電力パルスを使用する実験では､ノイズ対策が､実験の正否を決定するくらい重要である｡

4.

2 高電圧パルス発生装置

インパルス電圧発生装置として使用したマルクスジェネレータには､オイルコンデンサ-(0.5FLF)を 10個使用しており､抵抗を介して､その 10個を並列に接続して充電を行っている｡充電完了後､コンデンサーを直列に接続することで高電圧を得ることができる｡直列に接続した時のマルクス･ジェネレータの全容量は0.05岬である｡並列充電終了後のコンデンサーの直列接続には､通常は真空ギャップスイッチが用いられているが､本装置では電磁石で駆動する機械式の球ギャップスイッチが用いられている｡インパルス電圧の立ち上がりの早さは劣るが､動作の安定性､再現性は真空ギャップスイッチに比べて優れている｡マルクスジェネレ｣タ単体での出力波形の立上り時間は 1∼2FLSeC､立ち下がり時間は 50FLSeCとなっている｡マルクスジェネレータ出力電圧は､付属の分圧 1ポリ炭酸エステル:寸法安定性･透明性がよく､特に耐衝撃性に優れた素材､理化学辞典では ES-2.51､今回用いた材質では E8-2.9

(11)

MARXGENERATOR

VACUUM PUMP

図 1:実験装置外観図

(12)

抵抗によって測定しており分圧比は1万分の1である｡図3は､充電電圧とマルクスジェネレータ出力電圧の関係であり､効率が約

8

0 %

であることを示す｡マルクスジェネレータの放電時の経路は､容量からインダクタンスを介して負荷- と電圧が印加されるRLC放電である｡しかし､コンデンサー間には

2

0 r

lの抵抗が

1

0

本､計

2

0

0 n

の抵抗が直列に入っており､ここで電圧は分圧される｡出力としては､ VMG

-

1

6

0

1

6

0 +

2

0

0 ×

V

c

y0.

8 V

c

となり､較正とほぼ等しい利用効率となっている｡ここで､VMGはマルクス出力､Vcは充電電圧である｡計算ではL分を除いた式となっているが､放電波形を見ても立上りが 1 psec程度と比較的緩やかでL分の影響はごく僅かである｡下表に使用したマルクスジェネレータの仕様をまとめる｡マルクスジェネレータの仕様全容量

0.

0

5

.(〃 F) 公称電圧

2

0

0 (

k

V)

利用率

8

0 (

%)

倍電圧充電方式機械短絡方式マルクスジェネレータからのインパルス電圧を圧縮･成形し高密度の電力すなわちパルスパワーを発生させるため､今回

PFL

として､内部誘電体が純水の円筒型同軸線路を設計･製作した｡断面図及び外観を図 5に示+.内部導体は両端のポリカーボネイト製の絶縁フランジで支えられている｡外部導体の上下対角線上に水の循環口を設け､ポンプで下から上-常に純水を循環させている｡そして循環している純水をフィルターでろ過し､ P

FL

の性能が落ちないようにしている2｡

PFL

の静電容量は､マルクスジェネレータの静電容量と等しい場合にエネルギーの転送効率が

1

0

0 %

となる｡実際には

PFL

の材料となるステンレス管に規格品を用いており､規格サイズ及び高電圧耐圧設計のために､使用できる

PFL

寸法に制限が付いている｡制限内で最も容量の大きい

PFL

を製作した｡寸法はそれぞれ外部導体の内径

￠2

6

1 .

4 m

m､内部導体の外径

￠2

1

6.

3 m

m､全長

1 m

､である｡円筒型同軸線路の分布容量

C

は､

(

!

= 2

7 T

E

l

m

(

b

/

a

)

で与えられる｡また､分布インダクタンスLは､

L-

芸

h芸で与えられる｡これから､特性インピーダンス量は､ 2循環器系は貯水タンク､ポンプ､フィルターで構成される

(13)

0

6

4

1

0

0 0

0

2

0

8 6

4

2 ii

Ll

S q ) ト ⊃ d ト ⊃

○

× 正 V

∑

10

20

30

40 CHARGEDVOL

TAGE(

k

V)

図 3:マルクスジェネレータの充電電圧と出力電圧の関係 : 図の充電電圧はコンデンサー 2個分のもので全体の充電電圧は､この 5倍である｡

(14)

z

c

-据

-去躍 h芸

で表される. ここで､bは外部導体内径の半径 b-130.7mm､aは内部導体外径の半径 a-108.15mm である｡Eと両まそれぞれ内部誘電体の誘電率及び透磁率である｡内部誘電体である純水の特性を下表にまとめる｡純水の特性比誘電率 es 81 比透磁率〃β 1 比抵抗 β 2.5×105 (

Q/

m)

また､PFLPFLの特性を下表にまとめる｡の特性分布インダクタンス L 38.1 (nH/m) ここでPFLの特性インピーダンス左は､高電圧で大電流を取り出せるように､通常より非常に小さくなっている｡またPFLの容量CpFLは､マルクスジェネレータの容量CMG

-

50nFのほぼ半分となっている. PFLの最大充電電圧は､マルクスジェネレータの充電電圧 Vcを用いると､

書

V

cである｡このときのPFLの持っているエネルギー WpFL と最初にマルクスジェネレータが蓄積していたェネルギーWMG より､エネルギーの転送効率は､

WpFL_

去CpFL(きVc)2 WMG∼ iCMGVc2 _ 至cto.99 と約90%で､損失は10%だけとなっており､マルクスジェネレータと等しい容量のときとほぼ同等の性能を発揮できると考えて良い｡それに､PFLの充電電圧はマルクスジェネレータ出力電圧の1.33倍であり､昇圧の効果が期待できる｡このPFLから発生する矩形パルスのパルス幅 Tは､

T=

21挿 -21

廷垂 =

_C 60ns where

(:

I 室 iJ m

-

●3×108m/S である｡誘電体に用いられている純水の誘電率は､他の誘電体と比べて非常に大きく､かつ耐圧も高いのでPFLを小型化することが可能である｡

(15)

しかし､抵抗率が他の絶縁体と比べて数桁小さく自然放電の時定数が非常に短い､よって純水を誘電体にもつ

PFL

の充電はインパルス電圧で行う｡自然放電の時定数は､ p

E

- 2 ･

5

× 105

×

8

1

× 8･8 5

5

× 10- 12

=

ゴ 180FLSeC で表される｡よって充電時間右耳pEより短くする必要がある｡実際の波形の充電時間はおよそ 10psecで pEより短くなっている｡ここで､充電をインパルス電圧で行うとき充電時間が出力パルス幅よりも十分長くないと､

PFL

中の電圧分布が各場所で一定にな′らないため､出力波形が矩形波にならない場合がある｡一般には充電電圧はパルス幅の5倍程度で行われる例が多い｡本装置では､充電時間は 10FLSeCであり､パルス幅 100nsec程度よりも十分長くなっている｡本装置では､

PFL

-の充電効率は､約

6

0 %

であった｡理論的に行えば､

pFL

の充電効率は先程の計算から

9

0 %

であるが､実際にはマルクスジェネレータ内の抵抗と負荷が介されており､損失が増加している｡ここで､マルクスジェネレータ内の抵抗は安全面から取り外すことは出来ないが､負荷の方は取り外しても構わない｡負荷を取り外せば

pFL

-の充電効率はもう少し改善できる｡充電が完了した後のスイッチングには､自爆型の気中ギャップスイッチを用いており､マイクロメータによりギャップ間隔を変えて自爆電圧を決定している｡ギャップは真鎗製で､ギャップスイッチ中にはガスを封入できるように設計してある｡

PFL

を用いたことにより､短パルスの大電力が真空容器内に導入され瞬間的に真空容器自体がグランドから浮いてしまい､容器のフランジ等の接合部分で放電が起きている｡最悪の場合､真空装置が破壊されるおそれがある｡実際､拡散ポンプのヒーターが 2度程ショートした｡これを防ぐため､

PFL

と真空容器の間に上と左右の

3

方向から厚さ

5mm

の銅板を渡し､リターンカレントが確実に

PFL

に戻るような措置を施した｡ギャップスイッチの直後にマッチング抵抗を接続し

PFL

との整合をとっている｡分圧抵抗で測定した

PFL

出力電圧 (カソード印加電圧)は図

9

に示している｡この時のマッチング抵抗は40で､パルス幅はおよそ200nsecとなっており理論値よりも長くなっている｡設計･制作段階では､大電流を得るために

PFL

の特性インピーダンスを 1.260 に設定したが､実際にこの抵抗値で整合をとった場合､

PFL

とマッチング抵抗間の線路インダクタンスの影響で出力波形が大きく振動してしまった｡そこで実験では装置-の影響を考えて抵抗値を大きくして振動を抑えることにした｡

(16)

外部導体の内径 - ￠261.4mm 内部導体の外径 - ￠216.3mm 全長 = 1m

図4:パルス形成線路の断面図

(17)

4.

3 電子ビームダイオード

実験で用いた電子ビームダイオード

(

El

e

c

t

r

o

nBe

a

m Di

ode

)

は､冷陰極

(

Ca

比ode

:

カソード)と陽極

(

Ano

de

:

アノード)から構成されている｡円筒殻状電子ビームを得るため､カソードは円筒型の土台に三角形の刃が付いた形状を′′している｡図6にダイオードの断面を示す去カソードに負の高電圧パルスが印加されると刃の先端に電界が集中し､電界放出により電子が放出され円筒殻状の電子ビームが発生する｡カソードとアノード間は可変でき､適した距離を実験より決める｡ ANODE CATHODE

＼

｣

≠

A

n

o

d

e

D

i

a

m

e

t

e

r

C

a

t

h

o

d

e

D

i

a

m

e

t

e

r

二 ⊥

Cathode-AnodeDistance:Ca-An 図 6:電子ビームダイオード断面図磁場を用いる場合と用いない場合で､カソードとアノードの構造と配置を変える必要があった｡磁場を用いる場合には､カソード径￠

5 1m

m､アノードは径￠

5

5 .

6Ⅱ

皿

の円環で､比較的容易に電子ビームが取り出せた｡磁場を用いない場合､当然､磁場による絶縁効果は期待できないため､放電によるダイオード部でのプラズマ発生が問題となる｡まず､電子ビームダイオード部の真空容器を口径の大きなものに取り替えた｡次に､カソードは径

4 ,

5 1mm

で磁場ありのときと同じであるが､図

6

の円筒型の土台の部分を

5 0m

m 程長くし､その先を刃型 (鋭角の三角形) とした｡これによりダイオード部でのプラズマ発生はかなり抑えることができた｡アノードには､メッシュアノードを用いた｡使用した電極の材質は､カソードが全てアルミニウム製､円環状アノードがステンレス製､メッシュアノードが銅製となっている｡

(18)

4.

4 電子ビーム測定系

カソード印加電圧は分圧抵抗で測定する｡図7には､･PFL､ギャップスイッチ＼マッチング抵抗とカソード印加電圧測定用分圧抵抗の位置関係を示した｡マッチング抵抗の高電圧側は､厚さ

1m

m､幅

1

0

mm の銅板でギャップスイッチのグランドに接続される｡同じ銅板にカソード印加電圧を測定するための分圧抵抗を取り付けた｡図 8に分圧回路を示 +.抵抗 Rlは､高電圧用のセラミック抵抗を用いている｡BNCケーブル両端はそれぞれ､

R

2

+R3C

tR4+R5〇

ゴ5

00

で整合をとり反射を抑えている｡また､抵抗はシールドケースの中に入れてノイズを防止している｡分圧比は､i志である｡図 9にカソード印加電圧と PFL充電電圧波形を示す｡上の波形がカソード印加電圧､下の波形はPFL充電電圧である｡図の下の波形のようにPFLが充電され､ある電圧 (ここではおよそ50kV)でギャップスイッチが閉じて上の波形のような電圧 (およそ27kV)が発生する｡図7:マッチング抵抗と分圧抵抗器の配置電子ビームの伝搬は､ビームヲレクタと呼ばれる銅製の円板を真空容器内に設置し､そこで受けとめた電子ビームの電流値をロゴスキーコイル

(

Ro

g

o

ws

k

iCo

i

l

)

によって測定する｡電流値は､ビームコレクタの他にアノードの直後などにもロゴスキーコイルを置いて測定している (図

1

0 )

｡

ここで使用したロゴスキーコイルは､外部積分型で､実験の進行とともに少しずつ改良されてきた｡典型的なもの声ま､大径

1 0c

m

､小径

1c

m

の

2

0

回巻でインダクタンスは計算より

0.

3 8F

L

H

である(図

1

1 )

｡

積分回路は､シールド･ケースに入っており､抵抗 lkn ､コンデンサ- 1nF により構成されている｡また､ロゴスキーコイルと並列に入っている抵抗 47

n

はBNCケーブルでの反射を防止している｡伝搬している電子ビーム形状は､ビームの焼き付けパターンを､位置を変えて取った. 直径約￠75

mm

の電子ビームコレクタに感熱紙を張り､1つの焼き付けパターンにつき､数

1

0

ショットずつ焼き付ける｡

(19)

)

ヽノ

)ー

C:

CZ

C ;

C:C;

､k

(

((

れ川ト川_

.

5

0

9

7

3

4

1

3

4

3 二

二

R

I c dcq

c

deQ 私粘 shildcase

1 ■

図 8:分圧抵抗器 l_ _ __ _ _ _ ｣ shildcase l l Q rort.rqqqer-1HO3C--巧りtN rlC聖P.りE^.5

8 H

日

i

m

∩-

S

O

/

N

d

1

/ U I-ト-1

十

1_→一一一㌔＼ / `ヽ一一ノ l l 図9:カソード印加電圧 (上) とPFL充電電圧 (下)波形

(20)

図 10:ビーム電流測定系 rogowskicoi一

4

7 E

31 n

F

n■iZ nrh H一一 iZg ∩-h u 岬匝 .L 仰 2｡印直 o ･ -8 数径径巻大小エ ′ し図 11:ロゴスキーコイルの

各

素

子

値

(21)

5 電子ビーム発生･伝搬実験

5.

1 磁場による電子ビームのガイド

均一磁場中の電子ビーム伝搬の様子を､図 12と 13に示す.直径￠52.6mm のコールドカソードを用い､カソード電圧は約 40kV､ビーム電流値は約 200Aで､磁場が-様な範囲では､ほぼ一定であった｡図 12は､電子ビーム焼き付けパターンでカソードからの距離が 100Ⅱ皿､150mm､200mm のものである｡真空の場合は､ビーム直径は約 50mmでカソード直径とほぼ一致している｡また､ビーム円環の幅は約 2∼3mm で､電子のラーマ半径の約 4倍となっている｡軸方向には､ビーム形状がほぼ同じままで伝搬している｡ Heガスを注入し､そこに電子ビームを入射した場合は､真空中の伝搬にくらべ､焼き付けの形状がはっきりしているし､高い磁場にもかかわらず円環の幅が広がっている｡これは､ビームによりHeガスが電離されプラズマが生成されたためと思われる｡ビームエネルギーがプラズマに渡り､そのプラズマのエネルギーを吸収して感熱紙が変色したため､広くてはっきりした焼き付けパターンとなったと推定される｡ここで､Heガスを注入した場合の焼き付けパターンと同じような､広くてはっきりしたパターンが､磁場ゼロで高真空の場合にも見られた｡詳しくは､後に述べる｡

′

デ -

1 メ

-J

鼻

一

r1,

､

G

三

.一

B ヽヽ

t

.

- ∫

1･

1 -l l.J H一

タ

了仁

i

･

-

- 巾ヽ

恥ヽ

I. 0 9 ニ 0 日 1cm ･再ノ 1事竺:二中主こ図 12:磁場を用いた電子ビーム伝搬 :焼き付けパターン

5.

2 集束電極

ガイド磁場に変わり､電場によって電子ビームを絞り込む役目をするのが集束電極である｡カソードから放出された電子は電場に沿って加速される｡よって､電子ビームを絞るためにカソードの電子放出面の脇に電場を内側に向けるような電極 (集束電極)を取り付

(22)

電子ビームをまっすぐ直線に伝搬させるには､電子流の縁から67.50の角度で集束電極を配置するのが理想的である｡しかし､これは電子放出面が平面かそれに近い形状の場合の角度であり､我々が用いるカソードの形状ではその角度は自ずと変わってくる｡そこで､核融合科学研究所の協力により電子ビームの軌道解析計算コードEGNを用いて最適な角度を求めた｡カソードは径￠16mm丸型､アノードには径￠30T,m 円環アノードを用いた｡図 13に解析した結果を示+. 円筒殻状電子ビームを得るために､カソードの内側にも電極を入れてある｡ 3 2 1 (tm l) S .LX e L 4 0 kV 0V 口 1 0川‥‥--L""…■2-6…"-"-■''"'■4bJ'''_■'"J‥■''"6Ib'-''■■■''

■

'

■

`

''

-

も

l

C

)

-

"丁■

一

-

…"-

i

r

°

zaxis(mm) 図 13:集束電極を用いた電子ビームの軌道解析結果角度は､ Z軸に対して外側は 63.40内側は 68.20である｡この角度で集束電極をステンレスで制作し､実験を行ったが､数 cm 以上の電子ビームの伝搬は確認できなかった｡しかし､アノードのカソード側表面に感熱紙を張り､電子ビームを焼き付け拡がりを観察したととろ､図 14のような焼き付けパターンが生じた｡同図右の集束電極が無い場合と比べて､集束電極が有る場合は円環付近が均一に焼き付いており､アノード位置では電子は期待通り集束したように思われる｡伝搬が確認できなかった原因として､電流密度が解析よりもかなり大きな値となった結果､電子ビーム自身の空間電荷の影響によりビームが外側に拡がり､ほとんどがアノードに吸収されたものと考えられる｡そこで､どのようにして空間電荷の影響をなくすかが問題となる｡

(23)

集束電極がある場合

鼻

集束電極がない場合

(24)

5.

3 誘電体による電子ビームのガイド

誘電体により電子ビームのガイドを行った｡磁場は全く使用していない｡誘電体ガイドは､沿面放電を積極的に利用したものである｡沿面放電は､耐圧が低くなり高電圧実験では本来望ましくないものであるが､逆に考えると､真空中よりも電子が伝搬し易い状態となっており､電子ビーム伝搬に適していると思われる｡電子ビームは､誘電体の表面と平行に伝搬させる｡誘電体の表面近くを電子が通過することで､周辺が電離されてプラズマ化される｡誘電体は真空中に置かれているので､その周囲の不純物濃度は出ガスなどにより周りの自由空間よりも高くなりプラズマ化され易いと考えられる｡それに､電子が誘電体に衝突することによってもプラズマが形成されると考えられる｡これらの考えから､電子ビームが誘電体表面に薄いプラズマの層を形成しつつ伝搬し､プラズマによる荷電中和･電流中和によって伝搬し易くなることが期待される｡誘電体ガイドをカソードから円環アノードを通って遅波導波管の内部全体に配置した場合､カソードからの電子ビームは､円環アノードに達することなく､遅波導波管- と伝搬していける｡しかし､一応はマイクロ波出力は検出されたが､この配置では以下のような問題が生じた｡ 1.放電が不安定で､放電が遅れたり､または放電が起きない場合がある0 2.放電プラズマの影響で､プラズマ電流が大きくなり過ぎる｡それにより装置-のダメージが大きくなる｡ 3.再現性が悪く､ビーム電流が流れてもマイクロ波が発振しない場合がある｡安定したビームを得るために､図15に示す配置で実験を行った｡問題点1の原因は､カソード･アノード間が誘電体ガイドで遮断され､両極間でイオンや電子の交換がなくなることと思われる｡そこで､誘電体ガイドはアノードの直後から配置した｡ビームの発生が電界放出によるものであれば､カソード･アノード間に何があろうと関係なく､問題点1 は起こり得ない｡実験では､カソード表面の電場は､金属からの電界放出を起こすには桁違いに小さいため､異なった機構で電子が取り出されていると考えられる｡さらに､PF Lで整合をとり印加電圧を短パルス化することで､1,2の問題点は､かなり緩和された｡カソードは､刃の形状を鋭角にした三角型カソードを用い､さらにカソード･アノード間は約5.6Ⅱ皿と少し (磁場がある場合に比べて)近づけた｡そうすることで､カソード表面の電界が強くなり電子が放出され易くなる｡アノードには､メッシュアノードを用いた｡メッシュから誘電体ガイドの外側に電流が逃げてしまうことを防ぐために､メッシュのカソード側面に誘電体ガイドの内径と同じ径の円穴を開けたマイラー(Mylar)を張り付けた｡図15の配置での電子ビーム伝搬の実験結果を図16に示+.磁場による電子ビームガイドと比べ､減衰が大きいが100mm のオーダで電子ビームが伝搬している｡得られた電子ビームは､カソード印加電圧約35kVで､アノードからの距離 100mm の位置で､およそ20Aであり､磁場を用いた時の電子ビーム35kV､ 150Aと比べると､電流が約 1桁小さい値である｡

(25)

ANODE 63mm

∴

G

U

I

D

E

/r

BEAM COLLECTOR Anode-BeamCo‖ecto r:d istance 図 15:電子ビームダイオード及び誘電体ガイドの配置図

WithoutvelvetMeshAnode Ca-An:5.6mm

(u v v｡ g f) 〇一ト V ∝ _L N 山 ∝ tj ⊃ U ANODE-BEAM COLLECTOR(mm)

(

a

)

電子ビーム伝搬実験 M U g 一ト N 山 ∝ tj ⊃ U に ○ ト 0山 1 J O O 三 V u E l 0 withoutvelvet 層眉 t O 0 0 5 0 ∴ L.i (宜 u V I ト N 山∝ ∝ ⊃U M V 山皿_ L ⊃ d N r Ca-An:5.6mm 200 400 TIME(n党C) 600 (b)電子ビームの代表的な波形図 16:誘電体による電子ビームガイド

(26)

発生した電子ビームの形状を調べるために､ビームの焼き付けパターンを取った｡径￠75mm のビームコレクタに感熱紙を張り､アノードメッシュとビームコレクタ間 2mm に固定してビームを焼き付けた｡図17に焼き付けパターンを示す｡1パターンにつき､充電電圧30kVで10shotずつ焼き付けた｡カソードは､全て径 4,51(mm)三角型カソードを用いた｡設定は上から順に､カソード･メッシュ間5.6(mm)でベルベットあり､同じくカソード･メッシュ間5.6(mm)でベルベットなし､カソード･メッシュ間3(rrm )でベルベットなしである｡ a)のベルベットがある場合､焼き付けパターンの一棟性は良くなっている. b)のベルベットがない場合､ある場合と比べて一様性は悪いが､磁場による電子ビームガイドと比較すると､広がっていることは明らかである｡

C

)

はベルベットはなく､カソードをメッシュに近づけてパターンを取った場合であり､b)のパターンと比べて偏りはあるものの一様性は良くなった｡しかし､この設定セはカソードとメッシュがすぐに短絡してしまい､印加電圧を上げることが出来なくなってしまった｡､｣

(27)

a)withvelvet Ca_Mesh:5.6mm b)withoutvelvet C)withoutvelvet -∼一〉 ∼一一一､ -Ca-Mesh:5.6mm 撃落〟●-､_ CarMesh:3mm ヽ､ヽ

(28)

6 マイクロ波発生実験

6.

1 遅波導波管

本研究で用いた遅波導波管は正弦波状の周期的コルゲート管壁を有し､その構造は3つのパラメータで決まる (図 18)｡すなわち､平均半径 R.､コルゲート周期長 Z｡およびコルゲート振幅 hである｡図 18:周期的コルゲート遅波導波管表 1:周期的コルゲート遅波導波管

Ov

e

r

s

i

z

e

dBWO Ⅹ-

B

a

ndBWO

托e

q

u

e

n

c

y(

G

Hz

)

24.09 8.49

S

l

o

wWa

v

e

R

0-3.00

A-

1A45

S

t

r

uc

t

ur

eS

i

z

e

Z0-0.34 Z0

-

1.670

(

c

m)

h=0.17 h=0.445

Cu

r

e

n

t(

k

A)

0.5 2 表 1に､これまでのⅩバンド後進波発振器実験と本研究の大口径後進波発振器実験に用いられている遅波導波管とそのパラメータを示すと

(29)

各々の分散特性は､図 19のようになる｡図には､軸方向入射した軸対称電子ビームとの相互作用できる

TM

モードのみを示している｡ここで､周期構造を有する遅波導波管の場合の電磁場はフロケの定理を満足する必要があるため､多くの空間高調波で構成されており､直管円筒導波管の場合とは異なるものである｡

TM伽 (

n-1

,

2

- )の表記は､周波数の低いモードから順に番号を付けたものである｡これまでのⅩバンド後進波発振器実験では､草本モードである

TM

olモードが主に用いらてきた｡高い周波数帯での発振を目的とする場合､第-に､図 19に示すTM.2､TM｡

3 ･

･

の高次モードを利用することが考えられる.第二に､大口径遅波導波管のように平均半径 R｡､コルゲート周期長 Z｡､コルゲート振幅hを調節することがある｡それぞれの遅波導波管パラメータ変化に対し､分散特性は特徴のある変化をする｡これを利用して､平均半径を大きく保ったままで､高い周波数での発振を得ることが可能である｡高周波教化の方法の一つとして､プラズマを用いることが考えられる｡遅波導波管中にプラズマが存在すると分散曲線は全体的に上に移動するからである｡しかし､プラズマ後進波発振器では､高々数 GHz程度周波数増加が報告されているにすぎない｡本研究においてのプラズマ後進波発振器も､同様の結果であり､高周波数化に対しては遅波導波管パラメータや高次モード利用の方が､今のところ､有利である｡しかし､発振効率に対しては､プラズマ効果による向上が見られたが､この機構の解明はまだである0 図19の

(

a

)

に示す大口径後進波発振器の場合､Ⅹバンド後進波発振器の

R0

-1.445cm に比べ､大口径後進波発振器では.

私-3.

0

cm と約 2倍なのに対し､発振周波数は

2

0

GHz 帯であるL｡大口径後進波発振器の遅波導波管の特徴は､Z｡と hが非常に小さいことである｡このとき､電子ビームと導波管モードのチェレンコフ相互作用は非常に弱くなるため､ Ⅹバンド後進波発振器と比べて発振条件が厳しく､後に述べる遅波サイクロトロン共鳴相互作用などの利用が必要となる｡

6.

2 磁場を用いた電子ビームガイドによるマイクロ波発生実験

表1の大口径後進波発振器を用いて､24GHz帯のマイクロ波発生実験行った｡真空の場合と遅波導波管中にプラズマが存在する場合について実験を行った｡磁場は､大口径遅波導波管領域と電子ビームダイオード部を含めた領域で約2%の精度で均一で､0- 1T の範囲で可変である｡真空の場合の真空度は約1∼ 3×10-5torrである｡マイクロ波出力窓には､遅波導波管中のプラズマの効果を調べるため､- リュウムガス充填用のポートを付けている｡- リュウムガスを充填すると電子ビームにより電離されプラズマが生成される｡マイクロ波は図 2 に示す検出系により測定する｡マイクロ波出力窓と受信用電磁ホーン間の結合度はネットワークアナライザを用いて較正した｡電磁ホーンからの信号は方向性結合器により三つに分けられる｡一つは直接検波され､もう一方は導波管より成る遅延線路を通した後､検波される｡二つの信号の時間差から周波数を測定する｡典型的なマイクロ波出力波形の一例を図

2

0

に示すも図の上側が遅延線路入り口の波形､下側が遅延線路を通った後の信号である｡遅延時間より､発振周波数は約

2

1

GHzで

(30)

波出力の放射パターンを測定によると､発振モードはTM｡1であった｡真空大口径後進波発振器では､遅波導波管長が50× Z｡やそれ以下ではチェレンコフ発振は起こらず､70× Z｡で､初めて後進波発振動作が見られるが､発振は再現性が悪く､また出力電力は 100W 程皮 (発振効率は 0.01% 以下) と非常に小さい｡これに対して､プラズマ大口径後進波発振器では､真空の場合に比べ数倍 - 10倍程度 (発振効率 0.17% 程度)発振出力が上昇し､ kW 程度であった｡さらに､70× Z｡以下でもチェレンコフ発振が起こっており､遅波導波管長が長くなるとともに発振出力は大きくなった｡プラズマの効果は大きいが､物理的機構は現時点では解明できていない｡上に述云た実験では､電子ビームエネルギ弓ま約 40keVと見積もられ､電流は約 200A である｡この場合､電子ビーム電流が 100A以上と比較的大きいのに､大電力のチェレンコフ発振は観測されない｡しかし､電子ビームが約 50keVを越えるとマイクロ波出力は数 100kW (発振効率約4%)のレベルになった｡大口径後進波発振器では､電子ビームと遅波導波管モードの相互作用が弱くチェレンコフ発振条件は､従来のスタート電流値だけでは決まらない｡本研究成果 (第2章)の発表論文 2において､発振スタートエネルギーを予測した｡予測値は約 70keV程度であった｡実験的には､スタートエネルギーは約 50keV で､これ以上だとマイクロ波出力は100kW レベルに上昇し､再現性も良くなる｡理論予測は､非常に簡単化したモデルを用いているが､実験結果と4割程度以内で一致した｡これは､本研究で考えた発振機構とそれから予測される発振開始に必要なスタートエネルギーとの実験的検証である｡図 21に大口径後進波発振器のチェレンコフ発振出力の磁場依存性を示+.チェレンコフ相互作用による発振であり､原理的には磁場には依存しないはずである｡しかし､実験では､約 0.5

T

以上で､出力レベルは大きく変化していないが､磁場の増加に伴い徐々に上昇している｡これは､本実験でのビームを伝搬の困難さにある｡電子ビームを遅波導波管の管壁すぐ近くに入射しており､1mm 以内の入射精度がいる｡磁場が高くなると環状ビームの厚みが薄くなり､それだけ伝搬が改善される｡磁場が 0.5Tより低いと､導波管壁に衝突する電子ビームが増し､発振は起こらない｡チェレンコフ発振に対するスタートエネルギー以下では､先に述べたようにマイクロ波出力は低いが､磁場を適当に選ぶと100kW レベルに共鳴的に上昇する (図 22)｡このような磁場に対しての共鳴的なマイクロ波発振は､チェレンコフ相互作用では説明不可能で別の機構が必要である｡図22は遅波サイクロトロン波と大口径導波管モードの一次の空間高調波との異常ドップラーサイクロトロン (っまり遅波サイクロトロン)共鳴相互作用を考えると､実験での共鳴磁場を 10% 程度の範囲内で説明ができた｡遅波導波管を直円筒導波管に交換すると､図の三角印ようにマイクロ波発振は観測されなかった｡これは､ジャイロトロンなどで用いられている速波サイクロトロン共鳴相互作用は､この発振には寄与していないことを示1.遅波サイクロトロンメーザ動作は本研究で (世界で)初めて予測､実証された｡従来に見られない新しいタイプのマイクロ波源の可能性を示すもので非常に価値ある成果である｡遅波サイクロトロン共鳴相互作用では､電子は垂直方向にエネルギーは得るが全体としてはエネルギーをマイクロ波に与えることができる｡従って､チェレンコフ相互作用の場合と同様に､軸方向のみのエネルギーを持った電子ビームでマイクロ波発振が可能である｡

(31)

通常の速波サイクロトロン共鳴相互作用では､マイクロ波を励起するには､垂直方向の初期エネルギーが必要である｡大電流や高エネルギー電子ビーム発生を考えると､軸方向入射のビーム源は非常に有利である｡しかも､本研究の遅波サイクロトロンメーザは､チェレンコフ発振が不可能など-ムエネルギー領域でも動作可能で､大変有望な大電力マイクロ波源と思われる｡

6.

3 誘電体電子ビームガイドによるマイクロ波発振実験

5.3節の誘電体による電子ビームガイドで波発振実験を行った｡磁場は全く用いていない｡代表的実験結果を図 23に示+.上から､ビーム電流､カソード印加電圧､マイクロ波出力である｡入射した電子ビームは､ビームエネルギー 40keV､ビーム電流値 2/;6A､入射電力 800kW である｡マイクロ波の出力は､およそ 100W 程度 (発振効率は0.01%程皮)である｡この結果は図 21の磁場ゼロの位置に示してある｡図 21の 0.5T 以上の磁場領域や 22の遅波サイクロトロンメーザの100kW レベルの出力に比べ､今回の出力は 3桁ほど低くい｡しかし､ビームェネルギーがチェレンコフ発振に対するスタートエネルギー以下であることやビームの電流密度が低いこと及びビームの一棟性が悪いことを考えると､驚くべき結果である｡理由として次のようなものが考えられる｡まず､誘電体ガイドにおいては電子ビームによりプラズマが生成されるが､このプラズマによる効果が考えられる｡そして､先に述べたように磁場ゼロではチェレンコフ相互作用と遅波サイクロトロン共鳴相互作用 (速波サイクロトロン共鳴相互作用も含めて)とは縮退し区別が付かない｡このような相互作用は､今のところ研究されていない｡実験的には､これまでのプラズマ後進波発振器実験の報告のなかに-つあるが､報告の中では磁場無限大のチェレンコフ相互作用として扱っている

[

2

6 ]

｡

本研究において､磁場ゼロでは､従来のチェレンコフ相互作用ではなく､チェレンコフ相互作用とサイクロトロン共鳴相互作用とが縮退した新しい相互作用を考える必要があることを指摘できた｡そして､図 23はこの新しいタイプでの発振を実証したことになる｡電子ビームの電流密度と､一様性をよくすれば､磁場を用いた後進波発振器より性能の良い後進波発振器となる可能性がある｡

(32)

(Z 工

5

〓 > O N 山 ⊃ 0 山 tj j 0 0 5 10 15 wAVENUMBER k(cm-1) (a)大口径後進波発振器遅波導波管の分散特性 (> ∈ ) 山 5 V ト｣ ○ > 凸山ト U u 卜山 Q (Z H C) ) ] 3 U3 nb 巴山 0 0 ′n Y つ上 / ＼ ′ ＼ ′ TMO･r ＼ / ＼＼ ′ ＼ ′ Y

′ ＼

′ ＼ ′ ＼ - ′ ＼ ′ ＼ ′ ＼ ′ ＼ ′ Y

/一

一一ワ｢

-

二

聖二

′

＼

, k Liか､＼ / mIC ＼ .2.0 0 2.0 W.lVCnMnbcr(cm'l) 1.0 (ち)Ⅹバンド後進波発振器遅波導波管の分散特性図 19:遅波導波管の分散特性 0 0 0 0 1 2 1 I

0

100 200 300 400 DELAYTIME(ns) 図20:マイクロ波出力波形 (磁場による電子ビームガイドの場合)

(33)

(星

に山

喜

O d 山 > V 三〇に U I m 誘電体による電子ビームガイドの場合千ゐ_I IP -● ; . I. 心一

･

T/2-妄一･●与 i一里 1 0 1 10 10 o l ー

車---J

●

4

T

←

,

,2

il

0 2 4 6 8 10 MAGNETICF旧LD (kG) 図21:後進波発振器 (チェレンコフ発振)の磁場依存性

(≡

) ∝

山≧

O d 山

><

≧

○ ∝ U ≦ 6 5 0 0 ii_ iiI 4 3 0 0 1 1 0 0 ii Ll 2 1 0

l J

l

●

王.∫左幸

喜

L

2 Z

o

Ⅳ-要 _2

0 .

0 卜ノノ

要一

.

o

₂

b

j

∠二

二

0

0 n

s

e

c

/

d

i

v

0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 MAGNETIC F旧LD (T) 図22:遅波サイクロトロンメーザ実験

(34)

(V

)U

皿

f

ト

N 山江に ⊃ C ) に ○ ト U u ｣ 1 O C) ∑ V 山 E ]

0

0 0 2 4

一

l

宣

J L d > 山 9 V ト｣ ○ >

0

1

2

1

一

hLu)

に山 ≧ O d

山

> V ≧ ○

に

じ一三

200

400

600 TI

ME(

n

s

∝)

図22:磁場を用いない後進波発振器のマイクロ波出力実験結果

(35)

7 X

線計測

7. 1 X

線計測と電子ビーム分布関数

電子ビームの分布関数を､それが放射するⅩ線から推定することが出来る｡電子ビームとプラズマ (正)イオン､電子とが衝突する時､主に次の過程でⅩ線が放出される｡ 1.電子一正イオン間のクーロン衝突による制動放射

2 .

電子一電子間のクーロン衝突による制動放射 3.電子一正イオン間の放射再結合による放射 4.正イオンや原子からの線スペクトルX線の放射過程 1∼ 3で放射されるⅩ線は､連続スペクトルを持ち､プラズマ電子の速度分布関数の評価に用いられる｡特に､高温プラズマの電子温度やその空間分布の測定によく用いられている｡過程4は電子衝突により､イオンや原子が励起されて後､基底状態にもどるとき放出されるⅩ線である｡これはプラズマ中のイオンや原子に対する情報を与えるものである｡電子がイオンあるいは電子とクーロン衝突すると軌道が曲げられる (加速度を受ける)0 その時､電子は光子を放出する｡これを制動放射という｡本研究では制動放射 (過程1と 2)を用いる｡線スペクトルⅩ線や再結合放射は､実験での測定するX線エネルギー領域からみて無視できると思われる｡プラズマがZi価のイオンとバルク電子から成っていて､そこに電子ビームが入射するとする｡それぞれの密度をni､ne､nbとする.また､ビームの入射方向をZ軸方向にとる｡ Z軸方向は､導波管の軸で､ガイド磁場はこの方向である｡それと垂直にxy面をとる (図24)｡ X線の放射される方向を図の様に0(Z軸となす角)と4,(zx面となす角)で表れ単位時間当り､立体角dO-sinedOd￠内に電子ビームが放出するエネルギー hL,から hL

/

+

dhL/の (連続)

Ⅹ

線光子数 N(hL,)dhL,は

(36)

MAjOMUM VALUEOFCROSSSECTION-2.6E-25

NORMALISEDCROSSSECTION

図 25:微分断面積 U｡i: 50keVの電子が左から入射した場合

MAXIMUM VALUEOFCROSSSECTIONI3.1E-26

NORMALISEDCROSSSECTION

(37)

N(

h

L

,

)

-Nei(hL/)+Nee(hL,) dndhuNd

(

h

u

)-

dOdh

u

/

n

p

n

b

V

f

b

(p)Zi

q

e

i

d

p

d

O

dh〝

N

ee

(

h

u

)-d

Od

h

u/

npnb

V

fb(p)qeedp (1)

こ

こで

､

Nei(hL,)は電子ビームとプラズマイオン衝突による制動放射 Nee(hL,)は電子ビームとプラズマ電子衝突による制動放射 qeiは電子-イオン衝突における制動放射微分断面積 o･eeは電子一電子衝突における制動放射微分断面積 V､pはそれぞれ電子ビームの速さと運動量 fb(p)は電子ビームの速度分布関数 (4,方向には対称) また､バルク電子とイオンの熱運動は無視する｡ Nei(hl/)､Nee(hl/)fま電子ビームの密度エネルギー､イオンのZiにより相対的大きさが変わる｡

X

線測定結果を積分方程式 (1)の左辺に代入して､この方程式を解くならば､電子ビームの速度分布関数fb(p)が求まることになる｡しかし､解くべきVolterra形第-種積分方程式は､運動量空間3次元に対してであり､かつⅩ線測定精度を考えると､解が一意的に求まる保証はない｡一般に可能なのは電子のエネルギー評価である｡運動量空間での電子分布関数を評価するにはgei､qeeの非対称性を利用する｡ qei,qeeは､角度鋸こ関して対称でなく､さらに､電子のエネルギーが高くなると､一方向に偏って (入射電子の運動量pの方向) くる｡図 25 と 26に､エネルギー 50keVの電子が向かって左側から入射し､ターゲット (イオン､電チ)に衝突した場合の､qei､0･eeを示1 . 図中の曲線は､外から順に､hl/-5､10､15､20､ 25､30

･

･･･keVに対してである｡電子-イオン衝突での制動Ⅹ線放射は双極子放射であり､電子一電子のそれは四重極子放射である｡そして､入射電子エネルギー 50keV程度では､双極子放射のcreiの方が四重極子放射のo･eeより一桁大きい｡四重極子放射 (o･ee)は入射電子エネルギー数 100keV以上で重要となってくる｡微分断面積の角度依存性を利用することで､図 24の βを変えたⅩ線測定結果より､電子の運動量空間での分布を調べることが可能になる【30】｡

7. 2 X

線検出器とデータ解析

本研究では､時間分解能の制限から､Ⅹ線スペクトルを測定できない｡シリコン表面障壁型X線検出器により､Ⅹ線強度IDetectを測定していく｡検出器の構造は図27に示してある｡

Ⅹ

線はAl電極と不感層 (SiO2)を透過した後､空乏層 (depletionlayer)で吸収され､

(38)

検出器の空乏層で吸収されるX線強度IDetectが検出信号であるが､これは以下の式で表される｡ IDeted

-

/

F

DetedN(hu)dndhu

(

2 )

積分領域は､nに対しては検出器の張る立体角､hL'に対しては検出器のⅩ線感度領域である｡FDetec握検出器のⅩ線感度特性である. 検出器のⅩ線感度領域を変えるため､嘩出器前面にX線吸収体をおく｡吸収体として用いるポリエステルとアルミニウムAlのⅩ線に対する質量吸収係数を､図 29に示lo図には､検出器材料のシリコンの吸収係数も示してある｡これらの吸収係数と検出器空乏層の厚さより､検出器のⅩ線感度を計算により求めることができる｡電子ビームが放射する制動Ⅹ線スペクトルにこの感度を掛けたものを､図 30に示+.入射電子ビームのエネルギーをパラメータとしている｡.1電子のエネルギーと Ⅹ線エネルギーは一対一には対応しておらず､X線スペクトルは低エネルギー領域に広がりをもつ｡このことより､エネルギーの高い (数

1

0 k

e

V

以上)電子ビームの計測に､図

2

7

のような

X

線感度領域が数

k

e

V

の検出器が使用可能となる｡

X

線スペクトル

(

1 )

を一回積分して得られるⅩ線強度

(

2 )

の測定から運動量分布関数 fb(p) を正確に導くことは､事実上不可能である｡まず､本研究では､一方向のⅩ線強度IDetectの測定から､電子のエネルギーを評価する｡このため､検出器前面の吸収体の種類を変え､検出器のX線感度領域を変えた測定を行う｡吸収体の種類を選ぶことで､精度は劣るが､Ⅹ 線波高分析 (PHA)に対応した測定が可能となり､電子ビームエネルギーの評価が可能となる｡電子ビームの運動量分布の評価は､以下のように行う｡ 1.高速電子速度分布関数 f

b

b)

を仮定し､数個のパラメタ-で特徴付ける｡｡Z軸に垂直方向の平均エネルギー T⊥ ･Z軸に水平方向の平均エネルギーTll ●プラズマ密度に対する密度比 2.導入したパラメータを決定するのに十分な方向βとエネルギー領域でX線スペクトルを測定する｡ 3.仮定したfb(p)より､X線スペクトルの0分布を計算する. 4.計算結果と測定結果を比較して､fbb

)

に導入したパラメータを決定する｡この様にして求まったfb(p)は､実際の速度分布関数と完全に一致する保証はないが､その特徴は十分とらえることができる｡実際に､電子ビームのエネルギーが決まっておれば､Z軸に対しての入射角の評価が可能である｡図

3

1

に入射電子ビーム

5 0k

e

V

での計算例を示1.横軸はZ軸に対して

9

0

度での Ⅹ線強度IDetectに対する16度でのⅩ線強度IDetectの比である｡ X線の測定角度は､実際の実験装置で準備した

9

0

度と16度を選んだ｡縦軸は電子ビームの入射角度である｡ここで､

(39)

図27:シリコン表面障壁型Ⅹ線検出器 100 101 102 Ⅹ線エネルギー [keV] [ B J 等 U ] d J TT 慮墜竪 W d 寒 X 5 4 0 0 1 ･l 0 0 0 1 1 1 10 ｢J 2 1 0 10-1 10-1 図 29:Ⅹ線に対する質量吸収係数 2 01

(u

77 ) ^ 仙 iJ CD 嘩雨則 10 印加電圧による空乏層幅の変化

/

/ -

- / ′ 10-1 100 101 102 検出器-の印加電圧 Vr(V) 図28:検出器バイアス電圧と空乏層幅 10 20 30 40 50 入射電子ビームによる制動放射 x線エネルギー [keV] ′LU 4 0 0 玉髄悪寒 X 図 30:検出器空乏層で吸収されるX線エネルギースペクトル

新潟大学学術リポジトリ

プラズマ後進波発振器における相対論的

電子ビーム分布関数の研究

(

課題番 号

06680440)

平成

6- 7

年度科学研 究費補助金 (

一般研 究

(

C))

研究成果報告書

平成

9

年

3

月

研 究 代 表 者 小 椋 一 夫

(

新潟大学工学部助教授)

i

P

目 次

6-7

(

C)

)

l

1

はしがき

,

,

2

研究発表

2.

1

学会誌等

,

,

,

,

,

,

R

,

,

,

i

,

,

,

,

2.

2

口頭発表 ､

1

･De

mo

ns

t

r

a

t

i

o

no

fHi

g

hPo

we

rMi

c

r

o

wa

v

eS

o

u

課題番号

年度科学研究費補助金 (

一般研究

研究代表者小椋一夫

目次

口頭発表､